Be9(d,p),(d,t),(d,a)反应研究

本文在E_d=0.1—2.5MeV能量范围内,研究了Be⁹(d,p₀)Be¹⁰(0),Be⁹(d,p₁)Be¹⁰(3.368MeV),Be⁹(d,t₀)Be⁸(0),Be⁹(d,α₀)Li⁷(0)及Be⁹(d,α₁)Li⁷(0.478MeV)诸反应。在E_d=0.150,0.220,0.401,0.706,1.005,1.301,1.484,1.750,2.000,2.250和2.500MeV共十一个能量上分别测量了这五群出射粒子在θ_L=10—155°区间的角分布。在θ_L=135°,E_d=0.1—2.5MeV,在θ_L=95°,E_d=0.1—2.2MeV,和在θ_L=112.5°,E_d=0.5—2.5MeV测量了Be⁹(d,p₀)Be¹⁰的激发函数。在θ_L=135°和112.5°,E_d=1.2MeV,用较厚靶(100—300μg/cm²)测量了Be⁹(d,p₀)Be¹⁰(0)反应的截面绝对值,结果为σ_(p0)(θ_L=135°)=1.60mb/sr,σ_(p0)(θ_L=112.5°)=1.55mb/sr。这样就得到了在此能区内,这五群出射粒子的截面情况。对所得结果进行了一些讨论。     

超导临界温度理论(Ⅰ)

本文求出了Eliashberg方程在T=T_c时的解,得到了下面的临界温度级数表示式:T_c=α₀(μ^*)(λ〈ω²〉)^1/2{1+1/λα₁(μ^*)〈ω⁴>/〈ω²>²+1/λ²(α₂₁(μ^*)〈ω⁶>/〈ω²>³+α₂₂(μ^*)〈ω⁴>²/〈ω²>⁴) +1/λ³(α₃₁(μ^*)〈ω⁸>/〈ω²>⁴+α₃₂(μ^*)(〈ω⁴>〈ω⁶>)/〈ω²>⁵)+α₃₃(μ^*)〈ω⁴>³/〈ω²>⁶+…},其中α₀(μ^*),α₁(μ^*)等仅是μ^*的函数。新的T_c公式表明了,T_c不仅依赖于λ、μ^*和〈ω²〉,而且依赖于有效声子谱α²F(ω)的各级矩〈ω²ⁿ〉。     

无定形靶中离子注入的R,Rp,△Rp的理论计算

本文在Thomas-Fermi势能基础上,导出了全射程R的解析解:R=2/a[E^1/2-A₁(arctg(2E^1/2-f)/△^1/2+arctg f/△^1/2)+B₁ln((E^1/2-f)²)/(E-fE^1/2+d) ·d/f²],其中A₁,B₁,f,d和△均为与离子及靶的质量、原子序数有关的常数。结合导出的η=R/(R_p)(R_p指投影射程)比值的双曲线函数关系 η=F(μ)[A₂(μ)+(B₂(μ))/(ε^1/2+C)],和ω=R_p/△R_p(△R_p指投影射程的标准偏差)比值的线性关系ω=A₃(μ)ε^1/21/2+B₃(μ),可简便而又准确地计算R,△R_p,R_p.这里F(μ),A₂(μ),B₂(μ), B₃(μ)和A₃(μ)为μ的代数函数,μ为离子与靶的质量比,C是经验常数.并对η等关系式的物理意义作了讨论。上述公式的计算结果与Gibbons的数值解结果及有关实验结果作了比较,表明可用于元素半导体如Si、二元化合物如GaAs以及三元化合物如SiO₂等;既对较轻离子适用,也对重离子适用,具有一定的普适范围。     

在强磁场中金属薄膜的超导电理论(Ⅰ)

本文研究了在接近转变温度T_c的区域内,超导薄膜在磁场中的性质。磁场是沿着超导膜的表面。在文章中,首先对Γорьков理论进行了分析,指出这个理论实际上是采用了局域近似,这个近似主要是隐含在他所采用的磁场中电子Green函数G_ω⁰(rr′)的表示式中。作者指出,Γорьков所采用的G_ω⁰(rr′)表示式对于本文研究的问题是不适用的,本文采用G_ω⁰(rr′)按矢势的微扰展开式。本文把Γорьков的补偿方程和电流方程推广到超导膜。对于d<δ₀(T)的膜,求出了这二个方程的解,得到超导薄膜的矢势、磁矩、能隙和临界电流的表达式,并研究了超导薄膜在磁场中的相变问题,求得超导薄膜的临界磁场。本文所得到的结果,对比较厚的膜(d?ξ₀)和ГЛ理论一致,而对比较薄的膜(d<ξ₀)和ГЛ理论有着显著不同(除了临界电流和超导膜在磁场中相变级数的判据外),二者的差异特别是表现在对厚度依赖关系上。由于本文所采用的近似,所得到的结果适用于δ₀(T)>d?d^*情形,其中2d^*=(1/(0.36)×ξ₀/p₀)^1/2,对于Sn,2d^*～10^-6cm。     

第Ⅲ及第Ⅳ类两态叠加多模叠加态光场的等阶N次方Y压缩与等阶N次方H压缩——兼论“相似压缩”与“压缩简并”现象

本文根据量子力学中的线性叠加原理,分别构造了由多模(即q模)相干态|{Z_j}>_q与多模真空态|{0_j}>_q以及由多模相干态的相反态|{-Z_j}>_q与多模真空态|{0_j}>_q等的线性叠加所组成的第及第类两态叠加多模叠加态光场|ψ_+,3⁽²⁾>_q和|ψ_-,4⁽²⁾>_q.利用新近建立的多模压缩态理论,首次对态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q的广义非线性等阶N次方Y压缩和等阶N次方H压缩特性进行了详细研究.结果发现:1)态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q是两种典型的多模非经典光场,当各模的初始相位φ_j(j=1,2,3,…,q)或者各模的初始相位和 =φ_j以及态间的初始相位差(θ_±^(R)-θ^(0)_±)等分别满足一些特定的量子化条件时,态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q均可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶N次方Y压缩效应和等阶N次方H压缩效应;2)当组成态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q的各对应复几率幅不相等亦即C₊^(R)≠C_-^(R)和C₊⁽⁰⁾≠C_-⁽⁰⁾时,态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q这两者的压缩条件和压缩特征虽然相同,但其压缩幅度(即压缩程度和压缩深度)却不相等,这种现象称为“相似压缩”;3)当组成态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q的各对应复几率幅相等亦即C₊^(R)=C_-^(R)和C₊⁽⁰⁾=C_-⁽⁰⁾时,态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q这两种截然不同的多模叠加态光场不仅具有完全相同的压缩条件和压缩特征,而且还具有完全相等的压缩幅度,这种现象就称为“压缩简并”.     

带栅极纳米线冷阴极的场增强因子研究

场增强因子是体现场发射冷阴极器件性能优劣的重要参数.利用静电场理论给出了一种带栅极(normal-gated)纳米线冷阴极的场增强因子表示式β=k₁{N²·(L-d₁)²+［1/k₁+(L-d₁)］²}^1/2，且进一步分析了几何参数对场增强因子的影响.结果表明，纳米线突出栅孔的部分(L-d₁)与栅孔半径越大，则场增强因子越大；而纳米线半径越小，则场增强因子越大；当L远大于d₁时满足β∝L/r₀.其中N=N₁(k₁r₀)/N₀(k₁r₀)，N₀(k₁r₀)和N₁(k₁r₀)分别代表零阶和一阶Neumann函数，k₁=0.8936/R，R为栅孔半径，L为纳米线长度，r₀为纳米线半径，d₁表示阴极与栅极间距.     

“全同”超形变核转动带的量子群Uqp(u2)模型的理论分析

利用量子群U_qp(u₂)模型计算了^{191-192-193-194Hg}超形变(SD)带的γ跃迁能E_γ,运动学转动惯量J⁽¹⁾和动力学转动惯量J⁽²⁾,顺排角动量之差(i=ω(J⁽¹⁾(^{191-192-193-194}Hg)-J⁽¹⁾(¹⁹²Hg))),并与实验值进行比较得到了满意的结果,此外,还利用U_qp(u₂)模型的形变参量与核软度的关系式,计算出各SD带的核软度参数σ₁与唯象分析给出的组态结构进行了比较分析.     

求近似波函数的一种方法

设H为量子体系的哈密顿算符,以算符(λ-H)和(H-λ)^-1作用于近似波函数ψ_k⁽⁰⁾。我们证明了,如果作用得到的函数中φ_k在H的变量的整个区间是连续、有限和平方可积的,则它们是比ψ_k⁽⁰⁾更接近于本征态ψ_k的近似波函数。由φ_k计算H的平均值接近于以{ψ_k⁽⁰⁾}为无微扰态的二级微扰的计算值。用此法计算类氢离子的极化率,得到很好的结果。     

利用喇曼光谱测量氧碘激光器氧发生器的O2（a1Δ）产率

 利用自发喇曼成像技术实时监测氧碘激光器O₂(¹Δ)发生器流场组分，得到了发生器气流中O₂(¹Δ)和 O₂(X³Σ)以及N₂的自发喇曼散射光谱，由此得到了不同条件下的O₂(¹Δ)产率，测量误差不超过8%。     

关於展开子

本文讨论展开子的一些性质。将展开子A_nrst变换至ξ表示,定义为〈ξ|〉=∑ξ₀^-n-1ξ₁^rξ₂^sξ₃^tA_nrst,立即可以看出〈ξ|〉在洛伦兹变换中的变换,正如标准表示中的变换。由此可以立即证明,在标志洛伦兹群的各种不可约表示的两个量J=-1/2I_klI^kl,I=1/2ε^klmnI_klI_mn中,对於展开子而言,I一定等於零。我们也证明了如果我们要求J的本徵函数〈ξ|〉在各处行为正常,便获得J<0,亦即展开子表示为么正的条件。对於在展开子空间(J,0)及其他空间(I′,J′)中作用的矢量算符,我们作出了计算。选择定则为(i)I′=0,J′=1+J±2(1+J)^1/2;(ii)I′=±(1+J)^1/2i,J′=1+J。我们又证明了ξ^vξ_v?/(?ξ^μ)/(ξ^μ)-(1±(1+J)^1/2)ξ_μ将(J,0)空间变为(1+J±2(1+J)^1/2,0)空间。利用上式中取“-”符号的算符,我们可以构成一个像(-ir_μp^μ+k)ψ=0的波动方程,其中ψ只在两个展开子空间中。     

最大解析性原理与Regge轨迹的若干性质

根据最大解析性原理,本文研究了Regge轨迹的某些性质。证明了与各粒子对应的Regge轨迹在阈能以下是能量的单调增加函数,当t→±∞时,每一轨迹的渐近极限是相同的。特别当-t₀p (0)应满足不等式1/t₀<α′_p(0)<1/4,其中t₀由α_p(t=-t₀)=0决定。     

费米子Regge轨迹的解析性和阈行为

从π介子核子散射振幅出发,根据Mandelstam表示和么正条件,对于奇异量子数为零、重子数为1的费米子Regge轨迹,求得了下列结果:(1)位置参数α(s)的解析性,只有右方物理割而无左方动力割,但是左方有从s=0到-∞的运动学割。(2)当s<0时α(s)取复数值,并且还有一条同它成复共轭(在s<0范围内)的Regge轨迹。这一对轨迹它们的J-宇称相同,但是空间宇称相反。02时,α(s)为实数。不同宇称的轨迹对s的依赖不同。(3)讨论了费米子Regge迹在阈能(W₀=M+μ)附近的行为。凡是与共振态、束缚态有关的Regge轨迹,α(W₀)≠0。求得了在阈附近的表示,定性方面同玻色子轨迹相同。(4)还有一大类Regge轨迹,它们同共振态、束缚态无关,α(W₀)=0。这类轨迹在能量趋近阈能时,有无穷多个极点趋于ReJ=0(即我们在费米子情况下得到Gribov-Pomeranchuk极点凝聚现象),这类轨迹当能量由阈下趋于阈时,从J平面左半平面共轭成对趋于ReJ=0;当能量从阈上趋于阈时,成对地从第一和第三象限趋于ReJ=0。所有这些极点实数部分Reα→0比虚数部分Imα→0快一或二个数量级。J平面原点是一个凝聚点,这类“非动力”的Regge轨迹阈行为,无论对玻色子、费米子,以至非相对论势散射,定性都相似(只是凝聚的轴线和点不同)。它们实际上是s矩阵在阈的普遍性质的反映。     

Algebra of strengths generated by bilocal currents acting on “constituent” states

Within the context of a free field model, a unitary transformation is introduced which carries the entire [U(6) × U(6)]_βW^currents of the current system, with subgroup SU(6)_W^currents, into a newly defined [U(6) × U(6)]_βW^strong, with diagonal subgroup SU(6)_W^strong, which commutes with the boost in the z-direction. Analysis of strong current-hadron scattering amplitudes in the deep Regge region permits the extraction of the hadron couplings to vector and tensor Regge exchanges as the matrix elements of “strong” charges.     

散射幅的渐近行为和高能非弹性作用

假设当t<0时,真空Regge极点变为一对共轭复数,计算了高能道么正积分的弹性部分,结果亦得到应有一系列的支点。弹性积分不可能得到相应其他Regge极点的渐近项。把Regge表示推广应用到非弹性过程,得到有限粒子束的产生截面随(Ins)^-3下降。要使总截面趋于常数,则束数应达到Ins的数量级。     

Regge pole analysis of inelastic e - p scattering data

Based on the Regge pole fit to the high energy data on the e-p structure functions the q²-dependence of the Pomeranchuk and A₂ residues is determined in the non-scaling region. A FESR for vW₂ together with knowledge of these Regge residues is employed to confirm the existence of the J = 0 fixed pole in the virtual Compton amplitude.     

Phenomenological characteristics of absorption in charge- and hypercharge-exchange reactions

We try to explain in a unique framework charge- and hypercharge-exchange reactions above 3 GeV/c. Our approach is based on exchange degenerate and SU(3) symmetric Regge poles to which absorption corrections are applied.In the absence of a firm theoretical basis for these corrections we adopt the approach of fixing the Regge poles through theoretical and phenomenological considerations; we then determine what kind of absorption we should apply. At intermediate energy (around 5 GeV/c our results indicate complete absorption of the s-wave amplitude. Of the two terms 1 and e^?iπα of the Reggesignature factor, the latter should be more strongly absorbed. This effect may explain especially the breaking of line-reversal symmetry for hypercharge-exchange reactions, π^?p→π⁰n polarization data, and the difference of peripherality of ??ω and A₂?f₀ contributions.In addition, K-exchange in $\text{p}\text{p}\text{→}\text{Λ}\text{Λ}$ has been studied.     

Regge behavior under asymptotic freedom

By a new method, we show that the asymptotically free ø₆³ field theory has a point of accumulation of Regge poles but no fixed cut. It is plausible that nonabelian gauge theories have an analogous singularity at j = 1.     

Complex Regge poles and high energy scattering data

For the high energy data on σ_tot^pp the proton-proton total cross section, and on ?, the ratio of real to imaginary part of the forward elastic amplitude, including the recent ISR results, an excellent fit is obtained with P, P', ω Regge poles plus a pair of complex conjugate Regge poles. The complex poles describe the possible oscillatory behavior of the quantities σ_tot^pp and ?. The physical meaning of these complex poles and extrapolation to future measurements of the above quantities are discussed.